Abstract: [arXiv:physics/0605038]: According to Dirac’s theory of the positron, an electromagnetic field tends to create pairs of particles which leads to a change of Maxwell’s equations in the vacuum. These changes are calculated in the special case that no real electrons or positrons are present and the field varies little over a Compton wavelength. The resulting effective Lagrangian of the field reads: $\cal{L} = \frac{\displaystyle 1}{\displaystyle 2} (\cal{E}^2 - \cal{B}^2) + \frac{\displaystyle e^2}{\displaystyle h c}\int_0^\infty e^{-\eta} \frac{\displaystyle d \eta}{\displaystyle\eta^3}\left\{ i \eta^2 (\cal{EB})\cdot \frac{\displaystyle\cos\left(\frac{\displaystyle\eta}{\displaystyle\vert\cal{E}_k\vert}\sqrt{\cal{E}^2 - \cal{B}^2 + 2i (\cal{EB})}\right) + conj.}{\displaystyle\cos\left(\frac{\displaystyle\eta}{\displaystyle\vert\cal{E}_k\vert}\sqrt{\cal{E}^2 - \cal{B}^2 + 2i (\cal{EB}})\right) - conj. } + \vert\cal{E}\vert^2 + \frac{\displaystyle\eta^2}{\displaystyle 3} (\cal{B}^2 - \cal{E}^2)\right\}$. $\cal{E}$, $\cal{B}$ field strengths. $\vert\cal{E}_k\vert = \frac{\displaystyle m^2 c^3}{\displaystyle e\hbar} = \frac{\displaystyle 1}{\displaystyle 137} \frac{\displaystyle e}{\displaystyle(e^2/m c^2)^2}$ critical field strengths. The expansion terms in small fields (compared to $\cal{E}$) describe light-light scattering. The simplest term is already known from perturbation theory. For large fields, the equations derived here differ strongly from Maxwell’s equations. Our equations will be compared to those proposed by Born. Original German abstract [Z.Phys. 98(1936)714]: Aus der Diracschen Theorie des Positrons folgt, da jedes elektromagnetische Feld zur Paarerzeugung neigt, eine Abanderung der Maxwellschen Gleichungen des Vakuums. Diese Abanderungen werden fur den speziellen Fall berechnet, in dem keine wirklichen Elektronen und Positronen vorhanden sind, und in dem sich das Feld auf Strecken der Compton-Wellenlange nur wenig andert. Es ergibt sich fur das Feld eine Lagrange-Funktion: $\cal{L} = \frac{\displaystyle 1}{\displaystyle 2} (\cal{E}^2 - \cal{B}^2) + \frac{\displaystyle e^2}{\displaystyle h c}\int_0^\infty e^{-\eta} \frac{\displaystyle d \eta}{\displaystyle\eta^3}\left\{ i \eta^2 (\cal{EB})\cdot \frac{\displaystyle\cos\left(\frac{\displaystyle\eta}{\displaystyle\vert\cal{E}_k\vert}\sqrt{\cal{E}^2 - \cal{B}^2 + 2i (\cal{EB}})\right) + konj}{\displaystyle\cos\left(\frac{\displaystyle\eta}{\displaystyle\vert\cal{E}_k\vert}\sqrt{\cal{E}^2 - \cal{B}^2 + 2i (\cal{EB})}\right) - konj } + \vert\cal{E}\vert^2 + \frac{\displaystyle\eta^2}{\displaystyle 3} (\cal{B}^2 - \cal{E}^2)\right\}$. ($\cal{E}$, $\cal{B}$ Kraft auf das Elektron. $\vert\cal{E}_k\vert = \frac{\displaystyle m^2 c^3}{\displaystyle e\hbar} = \frac{\displaystyle 1}{\displaystyle ,,137``} \frac{\displaystyle e}{\displaystyle (e^2/m c^2)^2}$ „Kritische Feldstarke“.) Ihre Entwicklungsglieder fur (gegen $\vert\cal{E}_k\vert$) kleine Felder beschreiben Prozesse der Streuung von Licht an Licht, deren einfachstes bereits aus einer Storungsrechnung bekannt ist. Fur grose Felder sind die hier abgeleiteten Feldgleichungen von den Maxwellschen sehr verschieden. Sie werden mit den von Born vorgeschlagenen verglichen.